Об основах геометрии лазерных пучков

ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ПОРОГА ГЕНЕРАЦИИ
И ВНУТРЕННИЕ ПАРАМЕТРЫ ГЕТЕРОЛАЗЕРОВ НА ZnCdSe
В. С. Полищук11, В. К. Кононенко29
1Белорусский
государственный университет, Минск
Институт физики им. Б. И. Степанова НАН Беларуси, Минск
л
Гетероструктуры на широкозонных полупроводниках
могут
служить основой для создания лазерных диодов и светодиодов синезеленого спектрального диапазона (490-530 нм) [1, 2]. Лазеры на синюю
область спектра изготавливаются на нитридах металлов III группы [3]. В
зеленой же области излучения лучшими характеристиками обладают ла­
зерные диоды на широкозонных халькогенидах [4]. Дальнейшее улучше­
ние параметров и работоспособности инжекционных лазеров на соеди­
нениях AIIBVI требует, прежде всего, снижения электрического сопротив­
ления контактов к p-слоям. Важной задачей остается подбор новых ма­
териалов для волноводных областей гетероструктуры, а также поиск эф­
фективных способов отвода тепла из активной области.
В данной работе проанализированы спектральные, пороговые и тем­
пературные характеристики гетеролазеров в системе ZnCdSe-ZnSSe. Как
показано, в зависимости от коэффициента потерь может быть подобрано
оптимальное число квантовых ям в активной области и определена пре­
дельная рабочая температура гетеролазера.
Активная область гетероструктур, излучающих на длине волны
505 нм, содержит квантовые ямы ZnxCd1-xSe, барьерные слои ZnSySe1-y и
обкладочные слои ZnzMg1-zSuSe1-u, где х = 0.8, y = 0.06, z = 0.91 и u = 0.11.
При ширине квантовых ям d = 6.5 нм имеем, соответственно, следующие
уровни размерного квантования для электронов и тяжелых и легких ды­
рок: Ec1 = 32.2 мэв, Ec2 = 124.2 мэв, Ec3 = 245.4 мэв, Evh1 = 8.6 мэв,
Evh2 = 31.9 мэв, Evl1 = 19.3 мэв. Оптические переходы начинаются с энер­
гий hvni, где номер подзон n = 1, 2, индекс i = h, l соответствует тяжелым
и легким дыркам.
Расчеты спектров испускания проводились в приближении эффектив­
ной массы (mc = 0.16me, mvh = 0.54me, mvl = 0.14me). Максимум спонтан­
ного испускания при накачке вблизи порога генерации соответствует
энергии переходов электрон-легкая дырка (n = 1). При этом усиление
ТЕ-моды больше, чем ТМ-моды, и основные переходы - это переходы
электрон-тяжелая дырка (n = 1). Максимальный коэффициент усиления к
(ТЕ-мода) при стационарной генерации удовлетворяет условию Гк = кп.
Из оптимизации параметра оптического ограничения Г в зависимости от
толщины барьерных слоев db следует, что значение Г максимально при
92
db = 0.075 мкм (Г = 0.0199) [5]. Оптимальное число квантовых ям дости­
гает N = 3-5.
Анализ зависимости плотности порогового тока генерации /п от тем­
пературы T и коэффициента потерь кп (рис. 1 и 2) показывает, что при
низких рабочих температурах (T < 150 К) предпочтительнее лазерные
диоды с одной квантовой ямой. Для температур 250-400 К более опти­
мальны гетероструктуры с тремя квантовыми ямами.
Рис. 1. Зависимость /п(кп) при Т = 100 (1), Рис. 2. Зависимость jn(T) при кп = 0 (1), 20
150 (2), 200 (3), 250 (4), 300 (5), 350 (6) и (2) ,40 (3), 60 (4), 80 (5) и 100 см-1 (б),
400 К (7), N = 1
N=3
Нагрев активной области AT и предельные рабочие характеристики
лазера можно оценить, определяя рассеиваемую в диоде тепловую мощ­
ность и зная теплофизические параметры слоев гетероструктуры [6]. Для
рассматриваемых гетероструктур имеем AT = s/ n (R0 / n + hv ц' /e)RT, где
2 2
удельное электрическое сопротивление R0 = 10- Ом-см
, площадь кон42
такта s = 2.5x10" см , инжекционная эффективность 1, v - частота
генерации.
Тепловое
сопротивление
гетеролазера
составляет
RT = 100 K/Вт, если диод расположен на хладопроводе подложкой вниз и
RT = 40 K/Вт, если - подложкой вверх [4].
Из расчетов следует, что плотность порогового тока /п зависит от тем­
пературы T практически линейно: /п = A(T + AT), где нагрев
AT = B/ n ( / n + C). Коэффициенты A, B и C зависят от параметров материа­
ла, электрических и оптических характеристик лазерного диода. Таким
образом, необходимое условие стационарной генерации имеет вид
а4б (2л/Г + 4вс) < 1, т. е. должно выполняться ABC < 1 и 4A2BT < 1.
Из зависимости температуры срыва стационарной генерации T^ от
коэффициента потерь кп (рис. 3 и 4) видно, что генерация при комнатной
температуре возможна для лазерного диода с одной квантовой ямой, ко­
гда потери резонатора меньше 25 и 40 см-1 и конфигурации подложкой
93
вниз и подложкой вверх соответственно. При этом коэффициент усиле­
ния в пороге к = кп/Г не превышает 1250 и 2000 см-1. Для лазера с тремя
квантовыми ямами и конфигурации подложкой вниз стационарная гене­
рация при комнатной температуре невозможна (при минимальном кп = 0
предельная температура Тср ниже 300 К и составляет порядка 200 К). Для
лазерного диода, расположенного на хладопроводе подложкой вверх, кп
должно быть меньше 30 см-1 и коэффициент усиления в пороге не пре­
вышает величины порядка 500 см-1.
Рис. 3. Зависимость Тср (кп) при N = 1 и кон- Рис. 4. Зависимость Тср(кп) при N = 3 и кон­
фигурации подложкой вверх (1) и вниз (2) фигурации подложкой вверх (1) и вниз (2)
Как видно из рис. 1, зависимость j от кп может быть аппроксимирова­
на экспоненциальной функцией j = j0exp(bkn ) , где j0 = j^ и b = 1/pj0.
Плотность нулевого тока (тока инверсии) j0 ~ AT, а произведение Pj0
Л
практически не зависит от Т. При N = 1 находим A « 0.647 А/см -К и
b « 0.041 см. При N = 3 значение A возрастает, но параметр b падает по­
Л
чти в три раза: A « 1.94 А/см -К и b « 0.0124 см.
Таким образом, наиболее оптимальными рабочими параметрами об­
ладают лазерные гетероструктуры с тремя квантовыми ямами в активной
области. Для конфигурации расположения лазерного диода на хладопроводе подложкой вверх коэффициент потерь кп для достижения стацио­
нарной генерации при комнатной температуре должен составлять менее
30 см-1.
1. Haase M. A., Qiu J., Depuydt J. M., et al. // Appl. Phys. Lett. 1991. V. 59, №.11 .
P. 1272-1274.
2. Mensz P M. // J. Crystal Growth. 1994. V. 138, №. 1-4. P. 697-702.
3. Nakwaski W. // Opto-Electron. Rev. 1998. V. 6, №. 2. P. 93-110.
4. Drenten R. R., Haberem K. W., Gaines J. M. // J. Appl. Phys. 1994. V. 76, №. 7.
P. 3988-3993.
5. Полищук В. С., Кононенко В. К. // Лазерная и оптоэлектронная техника. Сб. науч.
ст. Вып. 7. Мн.: БГУ, 2002. C. 46-52.
6. Кононенко В. К., Пак Г. Т. // Письма ЖТФ. 1982. Т. 8, № 12. С. 750-754.
94